C.R. Acad. Sci. 267, 1275 (1968)

C. R. Acad. Sc. Paris, t. 267, p. 1275-1278 (4 décembre 1968). Série B
PHYSIQUE ATO~IIQUE. - Transitions résonnantes entre sOlls-niveallx Zeeman,
indllites par un cha;np électriqlle fictif tournant. Note (*) de MM.• JACQUES
I)UI·O~T-H.()C et CUUlm COIIES-TAXXOlJH,JI, p1'{~sentée par :M. Alfred
Kastler.
Une irradiation lumineuse, non résonnante, de polarisation linéaire 'Ci., agit sur
un niveau atomique de la même façon qu'un champ électrique fictif dirigé suivant t,.
En faisant tourner cCi., on peut induire des transitions résonnantes entre sous-
niveaux Zeeman.
Dans une Note précédcnte C), nous avons vu que l'action d'un faisceau
lumineux, non résonnant, polarisé linéairement suivant la dil;ection -~i"
sur la multiplicité de l'état fondamental d'un atome de moment ciné-
tique 1, était équivalente il celle d'un champ électrique fictif, -Ê,r, parallèle
il"ê,,; le hamiltonien effectif, ~1(\,décrivant l'eHet du 'faisceau lumineux,
s'écrit ;ftr. =a[("1.-~iY-1(1 +1)/3], où aest une constante proportionnelle il
l'intensité lumineuse. Si, au moyen d'un polaroïd tournant, on fait tourner t
il une vitesse uniforme, le niveau atomique est soumis il l'action d'un
champ électrique «fictif »tournant, susceptible d'induire des transitions
résonnantes entre sous-niveaux Zeeman. L'objet de la présente Note est
de décrire de telles résonances, très analogues à celles déjà observées par
Geneux (2) qui utilise un champ électrique oscillant, non pas fictif, 'mais
réeL On peut également les rapprocher de celles observées par Happer C),
oÙ la perturbation oscillantè est un champ magnétique fictif créé par un
faisceau lumineux non résonnant polarisé circulairement et modulé en
intensité.
Le montage eXpérimental est identique à celui décrit dans la Note
précédente C). Le faisceau non résonnant, FI, se propage suivant Oz.
Il traverse un polaroïd tournant à la pulsation (Ù/2, de sorte que son
vecteur polarisation s'écrit 7- 7- wi 7- . wt
ei.= Czcos - +eJ" Slll- .
2 2
Le polariseur tourne à 10 tris, la vitesse de rotation étant stabilisée
à 3. 10-2 Hz près par un système de contre-réaction. On balaie le champ
--+
statique, Ho, parallèlement à 0 z. L'écart Zeeman, Ii (Ùo,entre les sous-
niveaux des atomes de 201 Hg (Ùo, pulsatioI1 de Larmor)- est choisi grand
devant la perturbation a, due ilFI' Le faisceau de pompage F 2, résonnant,
sc propage suivant Ox. Il aligne les atomes de 201 Hg. Sa polarisation est,

( 2 )
soit 1. (parallèle à Oz), soit êl (parallèle à Oy). La eomposante statique
de la lLanière absorbée, V~1,mesure dans les deux eas, l'alignement longi-
tudinal de la vapeur. De plus, en pompage êl, il Y a une composante modulée
à(O, L:~"!,dont J'intensité est proportionnelle à l'alignement transversal (").
a)
b) ---~_-
0,2
,
9
>, Làrgeur (Hz)
j
10
F'ig. J.
Fig. 2.
,
11
~Ho(Hz)
2TI ",..
a
2TI (Hz)
----'-
0,2
Le hamiltonien effectif assoeié au faisceau Fi
de -~1. donnée plus haut, tleL =ties +tiC"" avec
.a[, 11+IJ
jes=- -1:- -,,-. '
2' J
s'écrit, avec l'expression
La partie statique de tieL,' [ICs, déplace les sous-niveaux Zecman 1[J. >
d'une quantité ne dépendant que de 1[-1·1.Les fréquences des deux tran-
sitions observables en alignement
')
J
u.=- --<+
l '). 1
{J.=+- ?el [J. == - 2
<)
J
*-~ [J. =+ 2

( 2) )
deviennent inégales. Elles valent respectivement 2(ùo +aet 2(ùo - a.
La partie modulée de JtL, 2ft"" est purement non diagonale et obéit àla
règle de sélection .111' =±2. Lorsque
(,) - :!.
w,,= 2 2 ( (,) a)
ou wu= -+- ,
2:>.
2ft", induit des transitions résonnantes entre les niveaux 11·= - 3/2
et 11·=+1/2 (ou 11·=-1/2 et :J.=+3/2) inégalement peuplés par suite
de l'alignement dû à F~. Sous l'effet de ces transitions résonnantes la diffé-
(a)
(b)
Fig. 3.
renee de population entre iJ· = - 3/2 et 11·= + 1/2 (ou iJ· = - 1/2
et iJ·=+3/2) dimimie et il apparaît de la «cohérence hertzienne >) entre
ces couples de niveaux, modulée à (ù. Ceci se traduit par une variation
résonnante des parties statiques et modulées de LAau voisinage des deux
valeurs Wo =(ù/2 ±a/2. En fait, ces deux résonances subissent également
un «élargissement de radiofréquence >) proportionnel à la perturbation
oscillante 2ft"" c'est-à-dire de l'ordre de aet, par suite, elles ne sont pas
séparées. Le calcul quantitatif peut être mené jusqu'au bout en passant
dans le référentiel tournant et en résolvant l'équation d'évolution de la
matrice densité sous l'effet des divers processus (pompage, relaxation, etc.).
La figure lmontre le signal obtenu sur L~~'»)avec une polarisation G
de F~; on utilise une détection synchrone réglée, soit en phase (fig. la),
soit en quadrature (fig. lb). Les courbes ont bien la forme attendue théorie
quement qui est une différence de deux courbes de Lorentz respecti-
vement en dispersion et en absorption, centrées en W/2 +ah. Le sig-nal

( 4 )
apparaît bien comme prévu autour de (')0/27: =10 Hz; il n'existe pas de
résonance dans le champ opposé, puisque le champ élcctrique fictif est
tournant et non alternatif.
L'étude de la largeur des deux courbes en fonction de a(fig. 2) (qui
est proportionnelle à l'intensité de Fd montre une variation conforme aux
prévisions théoriques et semblable àcelle observée" dans une résonance
magnétique ordinaire (élargissement linéaire pour les grandes valeurs
de a).
La figure 3 montre des transitoires de résonanee : La vapeur est alignée
dans le champ correspondant à la résonance, en l'absence de FI qui est
introduit ensuite brusquement. On observe sur V~} l'égalisation des popu-
lations (fig. 3a); sur L~~')I,l'apparition des cohérences (fig. 3b). Ces tran-
sitoires sont les équivalentes de celles observées par Cagnac (") et.
Cohen- Tannoudji (6).
(*) Séance du 18 novembre 1968.
(1) J. DUPONT-Roc et C. COHEN-TANNOUDJI, Comptes rendus, 267, série B, 1\)68, p. 121 I.
e) E. GENEUX, O.P. A. L. S. Conference, Varsovie, 1968.
n'V. HAPPER et B. S. MATHUR, Phys. Rev. LeU., 18, 1967, p. 727.
(1) F. LALOE, M. LEDUC et P. MINGUZZI, Comptes rendus, 266, série B, 1968, p. 1517;
267, série B, I9p8, p. 328 et réf.
(5) B. CAGNAC, Thèse, Paris, 1960; Ann. Phys., 6, 1961, p. 1i67.
(0;) C. COHEN-TANNOUDJI, Thèse, Paris, 1962; Ann. Phys., 7, 1962, p. 1i23 et 469.
(Laboratoire de Spectroscopie hertzienne de l'E. N. S.,
associé au C. N. R. S., Faculté des Sciences,
2:1, rue Lhomond, 75-Paris, 5e.)
178694. - Imp. GAUTHIER-VILLARS. - 55, Quai des Grands-Augustins, Paris (Ge).
ImDrimé en France.